Содержание к диссертации
Введение
1 Феноменология процессов рождения чармония 8
1.1 Чармоний 8
1.2 Кинематика и сечения процессов ГНР 10
1.3 Партонная динамика 11
1.3.1 Коллинеарный подход 11
1.3.2 Полужёсткий подход 13
1.4 Формирование связанного состояния пары тяжёлых кварков 16
1.4.1 Модель цветовых синглетов 16
1.4.2 Нерелятивистская квантовая хромодинамика . 17
2 Эксперимент ZEUS на коллайдере HERA 20
2.1 Ускоритель HERA 20
2.2 Установка ZEUS 22
2.2.1 Центральный трековый детектор 24
2.2.2 Урановый калориметр 25
2.2.3 Мюонные камеры 27
2.2.4 Стриповый сцинтилляционный детектор 28
2.2.5 Фотонный калориметр 29
2.2.6 Система сбора и обработки данных 30
3 Адрон-электронный сепаратор 33
3.1 Устройство и принцип работы 33
3.2 Характеристики и эксплуатация 36
4 Измерение неупругого электророждения чармония 39
4.1 Отбор событий для анализа 39
4.2 Монте-Карло моделирование 45
4.3 Реконструкция кинематики 53
4.4 Эффективность реконструкции мюонов 61
4.5 Вычисление сечений 68
4.6 Систематические неопределённости 74
4.7 Сравнение с моделями 80
4.8 Обсуждение и выводы 84
Заключение 93
Приложение
- Партонная динамика
- Формирование связанного состояния пары тяжёлых кварков
- Урановый калориметр
- Эффективность реконструкции мюонов
Введение к работе
Квантовая хромодинамика (КХД), неабелева калибровочная теория, реализующая идеи цвета, асимптотической свободы и конфайнмента парто-нов, наряду с теорией электрослабых взаимодействий с конца семидесятых годов двадцатого века является неотъемлемой частью Стандартной Модели элементарных частиц и их взаимодействий. Давая верное качественное описание эксперимента, КХД не обладает единым методом расчёта, применимым при любых характерных энергетических масштабах исследуемых процессов: в то время как расчёты сечений жёстких процессов в высших порядках теории возмущений ввиду малости константы связи КХД позволяют достичь точности на уровне нескольких процентов, в случае непер-турбативных процессов предсказания теории связаны с большими неопределённостями и требуют информации из эксперимента. Находясь на пороге ожидаемого экспериментального подтверждения механизма спонтанного нарушения симметрии в Стандартной Модели, важно иметь понимание всех аспектов теории.
В процессах неупругого рождения чармония ер —» е' J/фХ проявляется тесная взаимосвязь пертурбативных и непертурбативных аспектов КХД [1]. Образование пары очарованных кварков се может быть рассчитано по теории возмущений в рамках КХД и описывается хорошо известным процессом фотон-глюонного слияния 7*# —-» ее. При этом следует отметить чувствительность к распределению глюонов в протоне. Однако картина усложняется непертурбативными эффектами, связанными как с начальными распределениями глюонов в протоне, так и с формированием связанного состояния пары се, т.е. наблюдаемого состояния чармония.
Данные первых измерений сечений рождения J/^-мезонов, проведён- ные в CERN [2] и Fermilab [3J, находились в качественном согласии с предсказаниями модели цветовых синглетов (CSM) [4] в первом ("лидирующем", LO) порядке теории возмущений. Полученные позже в Fermilab данные по рождению J/ф-мезотъ с большими поперечными импульсами [5] оказались более чем на порядок выше результатов расчётов в модели CSM (в рамках коллинеарного подхода). Учёт октетных вкладов в рамках так называемой нерелятивистской КХД (NRQCD) [6] позволил получить согласие с этими экспериментальными данными. С учетом октетных вкладов также воспроизводится распределение по поперечному импульсу J/ф-мсзонов [7], полученное в 77"взаимДеиствиях на LEP2 [8]. Однако поляризационные свойства J/ip-мсзошв, измеренные в адронных взаимодействиях на установке CDF [9], не соответствуют предсказаниям, полученным в нерелятивистской КХД [10]. Аналогичные трудности возникают при анализе поляризационных свойств чармония в процессах е+е~-аннигиляции, изучавшихся на установках ВаВаг [И] и Belle [12]. Сечения рождения и спектры импульсов J/ф-мсзоиов, измеренные на этих же установках, также не могут быть объяснены ни в CSM, ни в стандартном подходе NRQCD и требуют "комбинированного" учета как пертурбативных, так и непертур-бативных поправок [13], связанных с описанием процесса обесцвечивания сс-пары при переходе в конечный мезон путем испускания жёсткого или мягких глюонов. Как CSM, так и NRQCD не описывают данные по двойному рождению чармония, полученные экспериментом Belle [14]. Так, для отношения сечения ассоциативного рождения J/ф + се к инклюзивному сечению рождения JI^-мезонов было получено значение, приблизительно равное 0.6, тогда как CSM дает для этого отношения значение 0.2, а учет октетных по цвету вкладов делает это отношение еще меньше [13].
Теоретические результаты, полученные в модели цветовых синглетов в коллинеарном подходе с учётом высших поправок (NLO) теории возмущений, описывают фоторождение «//^-мезонов при энергиях коллайдера HERA. Сравнение предсказаний с данными указывает на то, что учёт высших поправок важен для хорошего описания спектров поперечных импульсов. Следует отметить, что неопределённости теоретического предсказания велики и превосходят неопределенности измерений [15,16]. Экспериментальные данные не противоречат и предсказаниям, полученным в рамках NRQCD в пределах больших неопределённостей, связанных, в основном, с величинами нспертурбативных матричных элементов.
Данные по электророждению «7/^-мезонов, полученные экспериментом HI [17], сравнивались с теоретическим расчётом в лидирующем порядке теории возмуіцений в рамках нерелятивистской КХД с учетом и без учета октетных вкладов [18]. Без учёта октетных вкладов результаты расчётов лежат ниже экспериментальных данных при больших поперечных импульсах. Однако при малых поперечных импульсах учет этих вкладов приводит к переоценке экспериментальных данных почти в 2 раза. Форма спектра по переменной z также не описывается в случае учёта октетных вкладов.
В полужёстком (А>/'-факторизационном) [19-22] подходе ожидается, что вклады октетных состояний значительно меньше или в них совсем нет необходимости по сравнению с расчетами в коллинеарном приближении. Полужёсткий подход успешно применялся для описания целого ряда процессов (см., например, обзоры [23]). В работах [24-27] было показано, что в рамках данного подхода могут быть описаны данные по неупругому фоторождению «//^-мезонов, опубликованные экспериментами ZEUS и HI. Однако теоретические результаты содержат значительные неопределенности, связанные с поведением (неинтегрированных) глюонных распределений, зависимостью константы связи от энергетического масштаба, поправками высших порядков теории возмуіцений и непертурбативными эффектами. Таким образом применимость нерелятивистской КХД к процессам инклюзивного рождения чармония и существование октетных вкладов требует дальнейшего теоретического и экспериментального исследования.
Измерения, представленные в настоящей работе [28-32], были проведены в кинематической области 2 < Q2 < 80ГэВ2, 50 < W < 250 ГэВ, 0.2 < z < 0.9 и —1.6 < Ул.с. < 1.3, где Q2 — виртуальность обменного фотона, W — энергия в системе центра масс фотона и протона, z — доля энергии фотона, переданная J/ф-мезону, в системе покоя протона ("неупругость"), а Хп.с. — быстрота .//^-мезона в лабораторной системе. Тем самым кинемати- ческая область расширена по сравнению с той, которая использовалась экспериментом HI [17], также работающем на коллайдере HERA. В настоящем анализе данных впервые для процессов электророждения ер —> е' J/фХ представлено измерение параметров адронной системы X в конечном состоянии: инвариантной массы Мх и быстроты Yx- Изучение процессов с большой виртульностью фотона имеет ряд преимуществ: наличие жёсткого энергетического масштаба должно обеспечивать хорошую точность теоретических вычислений по теории возмущений, а вклады фоновых упругих и дифракционных процессов должны быть подавлены. Вклады от процессов рождения ф(23)- и В-мезонов с последующим распадом в J/ф-мезоп были оценены и учитывались в настоящей работе при сравнении данных с теоретическими вычислениями.
В главе 1 даётся краткий обзор теоретических подходов к описанию процессов рождения чармония. В главе 2 описаны коллайдер HERA и экспериментальная установка ZEUS. Глава 3 посвящена полупроводниковому адрон-электронному сепаратору установки ZEUS, игравшему важную роль в анализе экспериментальных данных при реконструкции кинематики событий. В главе 4 дано описание анализа экспериментальных данных на установке ZEUS, процедура отбора событий и вычисление сечений неупругого рождения .//^-мезонов в процессах глубоконеупругого рассеяния (ГНР), даётся сравнение полученных результатов с расчётами в кол-линеарном и полужёстком подходах. В заключении формулируются основные результаты, полученные в настоящей работе и выносимые на защиту. В приложении протабулированы величины измеренных дифференциальных сечений.
Партонная динамика
В рамках так называемого полужёсткого, или А г-факторизационного, подхода предполагается, что по мере роста энергии y/s сталкивающихся частиц в с.ц.м. предположения стандартной партонной модели о коллинеар-ной факторизации сечений подпроцессов и структурных функций адронов могут нарушаться. При условии AQCD С Ц С y/s заметную роль начинают играть вклады порядка а\пп(1/х). Суммирование таких вкладов приводит к нсинтсгрированным (т.е. зависящим от поперечного импульса кт) глюонным распределениям, которые удовлетворяют уравнениям эволюции Балицкого-Фадина-Кураева-Липатова (BFKL) [41]. Сечение а изучаемого физического процесса определяется сверткой неинтегрированного глюон-ного распределения Ф с матричным элементом жёсткого подпроцесса а вне массовой оболочки [19-22]
По сравнению с обычной партонной моделью, т.е. коллинсарным подходом, расчеты в рамках полужёсткого подхода приводят к ряду наблюдаемых эффектов, таким как уширение спектров поперечных импульсов, а также к характерным поляризационным свойствам чармония, обусловленных тем, что начальный глюон находился вне массовой оболочки.
Суммирование как логарифмов 1/х, так и логарифмов 1/(1 — х) возможно, используя уравнения эволюции CCFM. Тем самым эти уравнения, как ожидается, описывают эволюцию не только при малых, но и при промежуточных значениях х. Упорядочивание глюонов по углам в процессе эволюции CCFM удобно для реализации в Монте-Карло генераторе. Примером генератора, реализующего эволюцию CCFM для начального глюон-ного каскада, служит генератор Cascade [46].
В настоящее время используются разные подходы к получению параметризаций неинтегрированных глюонных распредлений. Параметризация JB была получена из решения уравнений BFKL в работе [47]. Предложенный в [47] метод получения неинтегрированных глюонных распределений основан на прямом решении уравнений BFKL в лидирующем приближении при фиксированной константе связи КХД, где в качестве начального условия используется коллинеарная глюонная плотность xG(x,fi2). Технически в этом случае неинтегрированные глюонные распределения вычисляются как свертка коллинеарного глюонного распределения xG(x, /І2) (В данном случае из набора GRV [48]) с универсальным весовым фактором і Ф(х, 4, М2) =/ Р(Ъ к2т, /х2) Х- G , /І2) eh], (1.2) (р(г},Щ ,»2у — -J0l 2 J a s\n(l/г]) ln(fj,2/k ) ) , если k\ \il - IMyJcis 1п(1/т/) ln(A4//i2) J , если Щ. р где Jo и /о-функции Бесселя вещественного и мнимого аргумента соответственно.
Параметр as, входящий в формулу (1.2), связан с интерсептом померона ар(0) через величину A (aip(O) = 1 + А). Этот факт позволяет получать дополнительную информацию о параметре А не только из дифракционных процессов, но также и из процессов инклюзивного рождения тяжелых кварков и кваркониев [49]. Следует отметить важность получения оценки величины А при энергиях существующих ускорителей, поскольку значение А связано с учетом поправок высших порядков в ядро уравнения BFKL. В лидирующем порядке теории возмущений A = as4h\2 « 0.53, но в следующем порядке A = as41n2 — Na2s 0, так как N 18 [50,51]. Однако процедуры суммирования [51,52], предложенные в последние годы, приводят к положительному значению А » 0.2—0.3. В работе [27] исследовалась зависимость теоретических результатов для процессов рождения J/ф-ис-зонов от значения этого параметра. В настоящей работе используется фиксированное значение А = 0.35, при котором описывается широкий набор экспериментальных данных при энергиях коллайдера HERA [49,53].
Параметризация KMS неинтегрированных глюонных функций распределения [43] была получена с помощью численного решения объединенного уравнения DGLAP-BFKL с учетом всех лидирующих логарифмических вкладов (т.е. как вкладов вида а" 1ип(1/ж), так и вида а" 1п"(//2/ЛдСЕ))), при этом было использовано выражение для бегущей константы связи КХД (входящей в уравнения DGLAP-BFKL) в однопетлевом приближении. Кроме того, в процессе эволюции глюонного каскада было введено дополнительное кинематическое ограничение [54, 55], позволяющее эффективно учесть около 70% поправок следующего за лидирующим порядка к значению параметра А.
Численный анализ объединенного уравнения DGLAP-BFKL, проведенный в работах [43,54], позволяет заключить, что учет дополнительных логарифмических вкладов порядка а" 1пп(/і2/АдС0) и упомянутого кинематического ограничения приводит к изменению общей нормировки функций распределения глюонов, а также к более мягкому (по сравнению с предсказаниями уравнения BFKL) поведению глюонных распределений в области малых значений переменной х.
В подходе, предложенном в работе [56], неинтегрированные партонные распределения могут быть получены из коллинеарных партонных распределений. Неинтегрированное глюоннос распределение в параметризации KMR записывается в виде [57]
Формирование связанного состояния пары тяжёлых кварков
Установка ZEUS [61] — многофункциональный детектор с 47г-гсомстрисй 1 для изучения электрон-протонных взаимодействий. К основным компонен там установки ZEUS относятся (см. рис. 2.3): центральный трековый детектор (ЦТД, CTD), работающий в поле сверхпроводящего соленоида с индукцией 1.43 Тл, дополнены передним (FTD) и задним (RTD) трековыми детекторами; компенсационный ураново-сцинтилляционный калориметр (UCAL, УСК); дополнительный калориметр (ВАС) для регистрации каскадов или частиц, покинувших основной калориметр; ВАС служит также ярмом соленоида; трёхкомпонснтная (передняя, средняя, задняя) система мюонных камер—внутренние камеры, расположенные на внутренней поверхности ярма (FMUI, BMUI, RMUI), и внешние камеры (FMUO, BMUO, RMUO); полупроводниковый адрон-электронный сепаратор (HES), установленный в электромагнитных секциях передней и задней частей УСК для измерения координат и разделения сигналов от электронов и фотонов и сигналов от адронов; стриповый сцинтилляционный детектор (SRTD), расположенный на внутренней поверхности задней части калориметра вокруг ускорительного канала для прецизионного измерения координат рассеянного электрона; свинцово-сцинтилляционный калориметр на расстоянии 107 м от номинальной точки взаимодействия в направлении электронного пучка для измерения светимости посредством регистрации фотонов тормозного излучения в процессах ер — ер7 В центральном трековом детекторе реконструируются импульсы заряженных частиц, а также возможна идентификация частиц по информации о ионизационных потерях d,E/dx. ЦТД —цилиндрическая дрейфовая камера с внутренним радиусом 18.2 см, внешним радиусом 79.4 см и длиной 205 см, заполненная газовой смесью аргона, углекислого газа и этана. Детектор перекрывает диапазон углов 15 в 164.
Трековый детектор составлен из 72 радиальных групп сигнальных проволок, которые объединены в 9 супергрупп. Супергруппы с чётными номерами состоят из наклонных под углом около 5 по отношению к оси цилиндра проволок, что позволяет реконструировать положение сработавших элементов детектора по оси Z. В супергруппах с нечётными номерами проволоки параллельны оси цилиндра. Разрешение составляет около 200 мкм для цилиндрических координат r-ф и около 2 мм по координате Z.
Для использования в триггере установки (см. разд. 2.2.6) в трёх супергруппах реализована система определения координаты Z по относительной задержке поступления импульсов на разных концах камеры. Разрешение при этом составляет около 4 см.
Разрешение по поперечному импульсу рт треков, сведённых в реконструированную вершину события и пересекающих все супергруппы, составляет а(рт)/рт — 0.0058рт Ф 0.0065 ф 0.0014/рт. В приведённой формуле для разрешения знак ф означает сложение в квадратурах, а поперечный импульс измеряется в ГэВ. Первый член в сумме соответствует точности измерения сигналов в ЦТД, а последующие связаны с процессами множественного рассеяния.
Компенсационный ураново-сцинтилляционный калориметр представляет собой перемежающиеся пластины обедненного урана и органического сцин-тиллятора. Толщина пластин подобрана таким образом, чтобы обеспечить компенсацию, т.е. одинаковый отклик калориметра для адронов и электронов одной энергии.
Конструктивно УСК состоит из трех частей (см. рис. 2.4): передней (FCAL), покрывающей диапазон углов 2.2 в 39.9; средней (BCAL), соответствующей углам 36.7 в 129.1; и задней (RCAL), покрывающей углы 128.1 в 176.5. Ячейки каждой из частей калориметра сгруппированы в "башни" с поперечным размером около 20 х 20 см2. Башни формируют модули калориметра. Структура модуля УСК показана на рис. 2.5. В продольном направлении калориметр состоит из электромагнитной (ЕМС) и двух адронных (НАС1, НАС2) секций (в задней части калориметра — одна секция).
Съем информации производится с каждой ячейки с помощью двух фотоумножителей и считывающей электроники. Глубина калориметра составляет 7 пробегов взаимодействия в передней части, 5 в средней и 4 в задней. Глубина электромагнитных ячеек — 21-25 радиационных длин, глубина каждой адронной — 2-3 пробега взаимодействия.
Урановый калориметр
Схематическое представление области на внутренней поверхности задней части калориметра, исключаемой из рассмотрения при реконструкции координат кластера рассеянного электрона. Центральная область прямоугольной формы задаётся неравенствами Х 13 см и \Y\ 7см. Она может быть расширена дополнительными прямоугольными областями слева (У 11см и X —13см и X —7см) и справа (\Y\ 11см и X 4 см и X 13 см). Таким образом получатся Н-образная область. Для сравнения на рисунке в масштабе показаны окружности радиусом 25 см и 35 см и решётка с шагом 10 см. камерах по крайней мере одного мюонного сегмента, отождествленного с треком в ЦТД. При отборе событий с использованием информации, полученной после окончательной реконструкции (см. разд. 2.2.6), дальнейшие требования налагаются с целью повышения надежности реконструкции рассеянного электрона, т.е. снижения примеси событий фоторождения, в которых рассеянный электрон покидает детектор через ускорительный канал; отбора неупругих событий, характеризующихся, в отличие от дифракционных событий и событий с дифракционной диссоциацией протона, большими величинами массы адронной системы в конечном состоянии и большими множественностями треков; отбора событий с J/тр-мезопом, идентифицируемого по наличию пары разнозаряженных мюонов.
Алгоритм, использующий метод искусственных нейронных сетей, должен идентифицировать хотя бы один кластер в УСК, соответствующий рассеянному электрону. Энергия кластера ограничивается снизу (Е е ЮГэВ), поскольку при этом обеспечивается высокая эффективность идентификации. При реконструкции координат кластера рассеянного электрона из рассмотрения исключается область на внутренней поверхности задней части калориметра. Тем самым снижается вероятность выхода электромагнитного каскада за пределы калориметра. Форма области задаётся неравенствами \Х\ 13см, \Y\ 7см (см. рис. 4.1) и определяется формой ускорительного канала и сопутствующей ему инфраструктуры (трубки охлаждения и др.). В пределах этой области моделирование детектора затруднено.
Налагается требование 40 S 65ГЭВ, где 6 = дн + Se = XlhadC " Pz) + 2E esm2(6 e/2). В определении величины S суммирование ведётся по полной адронной системе в конечном состоянии, а в е есть полярный угол рассеянного электрона. В соответствии с законом сохранения энергии-импульса имеет место соотношение 8 = 2Ее в случае, если система в конечном состоянии полностью реконструируется в детекторе. Ограничение на величину 6 снизу уменьшает примесь событий фоторождения, а также событий, возникающих при взаимодействии пучков с остаточной газовой смесью в ускорительном канале. Также исключаются события, в которых началь ный электрон излучает фотон высокой энергии. Ограничение на величину 5 сверху вводится для исключения событий, инициированных космическими лучами.
Переменная у, реконструированная по параметрам рассеянного электрона уе = 1 — Е е/ Ее sin2 (в е/2), ограничивается сверху уе 0.95 для того, чтобы отбросить высокоэнергичные кластеры в передней части калориметра, которые иногда неверно отождествляются упомянутым выше алгоритмом идентификации с рассеянным электроном. На ту же переменную, но реконструированную методом Jacquct-Blondel IJJB = 5h/(2Ec) [67], накладывается ограничение снизу yjB 0.02, что соответствует требованию минимальной адронной энергии, обеспечивающей надёжную реконструкцию адронной системы в калориметре. Описанные условия на переменную у используются для предварительного отбора событий. Окончательные условия, определяющие кинематическую область, выбираются более жесткими.
Кинематическая область ограничивается неравенствами 2 Q2 80 ГэВ и 50 W 250 ГэВ. Область по Q2 определяется требованием надёжной реконструкции рассеянного электрона (нижний предел) и достаточно высокой статистики (верхний предел). Область по W соответствуют области высокого аксептанса установки и хорошего разрешения. Переменная Q2 реконструируется по параметрам рассеянного электрона, переменная у — S-методом (см. разд. 4.3), а переменная W — из соотношения W2 = ys — Q2 (см. формулу (1.2)).
В каждом событии должна быть реконструирована вершина, причем её координата по оси Zvertex должна находиться не слишком далеко от номинальной точки взаимодействия, а именно ZVertex 50 см. Таким образом снижается неопределенность в определении аксептанса установки.
Эффективность реконструкции мюонов
Общий аксептанс установки есть вычисляемый с помощью Монте-Карло моделирования корректирующий фактор, учитывающий эффективность детектора, триггера и реконструкции событий. Аксептанс включает в себя, в частности, и эффективность идентификации частиц. Чтобы быть уверенным, что моделирование правильно воспроизводит поведение в данных, в случае идентификации частиц важно иметь методику оценки эффективности идентификации, применимую как к смоделированным событиям, так и реальным данным.
Идея состоит в использовании двухтрековых (квазиупругих) событий глубоконеупрого рассеяния, полученных в результате полностью инклюзивного триггерного отбора, в которых инвариантная масса пары треков близка к номинальной массе J/ф, причем один из треков ("первый") идентифицируется как мюон независимо от другого ("второго") трека. Поскольку вклады от фоновых событий при таком отборе подавлены (см. рис. 4.13 и 4.14), то частота, с которой "второй" трек идентифицируется как мюон методом вероятностной функции фазового пространства, и есть оценка эффективности МВФФП или мюонных камер. Отбор событий для изучения эффсктивностсй как на уровне триггера, так и на уровне окончательной реконструкции осуществляется таким образом, что соответствующая выборка событий независима от той, что используется для вычисления сечений нсупругого рождения .// -мезонов в процессах ГНР.
При отборе квазиупругих событий помимо отбора на уровне триггера и ослабленных по отношению к номинальным требований на принадлежность событий к классу ГНР (отсутствие ограничений на W и Q2, Е е 8 ГэВ) также требуется, чтобы в центральном трековом детекторе было реконструировано только два или три трека (три, если один из треков соответствует рассеянному электрону). Все треки должны быть надежно реконструированы и отождествлены с восстановленной вершиной события. Каждый из треков, не ассоциированный с рассеянным электроном, должен иметь импульс по абсолютной величине больший 1 ГэВ, а в паре они долж 20 I 18
Спектр инвариантных масс треков, отобранных для анализа эффективности мюонных камер и триггера в данных 1996-1997 г.г. (слева) и 1998-2000 г.г. (справа) после квазиупругого отбора. ны давать инвариантную массу в интервале 2.95 ГэВ М/х+м- 3.25 ГэВ. Также как и при номинальном отборе требуется, чтобы быстрота пары треков находилась в интервале —1.6 Ул.с.
Переменная z для квазиупругих событий принимает значения близкие к единице. В связи с этим накладывается требование z 0.8, снижая вероятность отбора событий, в которых не все треки были реконструированы ввиду ограниченного аксептанса трекового детектора. Реконструкция z проводится по формуле (4.3), но без множителя 2Еє/5 в знаменателе, что обеспечивает лучшее разрешение при больших z.
На рис. 4.13 показаны спектры инвариантных масс для тех событий, которые прошли описанный выше отбор, а также содержат хотя бы один мюон ("первый" трек), идентифицированный в мюонных камерах установки и зафиксированный триггером. При этом алгоритмы идентификации мюона, как на уровне триггера, так и на уровне окончательной реконструкции, не используют информацию от УСК.
Теперь, используя пары треков, с помощью которых строились спектры масс на рисунке рис. 4.13, эффективность є рассчитывается следующим образом: "вторые" треки, идентифицированные МВФФП ( . все "вторые" треки
Таким образом в каждой в паре ищется тот трек, который был идентифицирован в мюонных камерах, т.е. "первый", и в зависимости от того, идентифицирован другой ("второй") трек с помощью МВФФП (при наличии требования на вероятность V 0.4) или нет, изменяется числитель формулы (4.4). В том случае, когда оба трека были идентифицированы в мюонных камерах, рассуждения повторяются для каждого. В этом случае появляется неоднозначность, связанная с необходимостью отождествления информации на уровне триггера и на уровне окончательной реконструкции. Однако неоднозначность не влияет существенно на окончательный результат.
Определение (4.4) можно понимать как интегрально, так и дифференциально, т.е. в интервалах по тем или иным кинематическим переменным. На рис. 4.15 показаны дифференциальные зависимости эффективности є от полярного угла в и абсолютной величины импульса р ("второго") трека. Точками вместе со статистическими погрешностями показаны результаты, полученные в данных. Пунктирными гистограммами показаны зависимости, полученные применением той же процедуры к смоделированным с помощью генератора ZEUSVM событиям.
Следует отметить, что МВФФП дает хорошие результаты (є 85%) даже для низкоэнергетичных мюонов с величиной импульса в интервале 1 р 1.8 ГэВ. Относительно низкая эффективность во втором интервале распределения по полярному углу обусловлена наличием промежутка между передним и средним УСК {9 37).
